Сверхструктурное упорядочение и нестинг в оксидных ВТСП системах Текст научной статьи по специальности «Физика»

УДК 537.362

СВЕРХСТРУКТУРНОЕ УПОРЯДОЧЕНИЕ И НЕСТИНГ В ОКСИДНЫХ ВТСП СИСТЕМАХ

Н. В. Аншукова, А. И. Головашкин, Л. И. Иванова, А. П. Русаков

Обсуждается влияние сверхструктурного упорядочения в оксидных ВТСП системах на форму поверхности Ферми при легировании. Показано, что с учетом такого упорядочения в ВТСП может реализоваться механизм сверхпроводимости типа БКШ с высокими критическими температурами.

Несмотря на многочисленные исследования, конкретный механизм высокотемпературной сверхпроводимости (ВТСП) и специфическая форма поверхности Ферми в оксидных ВТСП до сих пор являются предметом широкой научной дискуссии. Ниже на основе экспериментальных данных обсуждаются причины особой формы поверхности Ферми оксидных ВТСП и их высоких критических температур.

Для понимания причин возникновения особой формы поверхности Ферми необходимо вначале рассмотреть образование диэлектрического состояния в этих системах Ранее [1], на основе экспериментальных структурных и электронных данных, нами было показано, что в диэлектрической фазе купратных ВТСП существует волна зарядовой плотности (ВЗП) в подрешетке кислорода в плоскостях СиО2 помимо известной волны спиновой плотности (ВЗП) в медной подрешетке. Другими словами, в диэлектрической фазе оксидных ВТСП существует сверхструктурное упорядочение ионов кислорода с разным зарядовым состоянием или, точнее, упорядочение "ковалентных" связей Си-0~15 и "ионных" связей Си-0~2 [1]. При этом антиферромагнитное спиновое упорядочение происходит в направлении [110], а зарядовое (кислородное) - в направлении [100]. Это приводит к удвоению периодов решетки в плоскости СиОг-

Решетке с удвоенным периодом соответствуют новые зоны Бриллюэна, показанные для иллюстрации на рис. 1 для простого случая плоской квадратной решетки СиО2- Координаты точек на рис. 1 указаны в единицах 7Г/а, где а - расстояние между ближайшими ионами меди. Из-за удвоения периодов решетки возникает новый вектор трансляции

(-1,-1)

Л

(1,-1)

G

Рис. 1. Три первых зоны Бриллюэна для плоской квадратной решетки Си02 с удвоенным периодом 2а (отмечены цифрами 1, 2, 3). Пунктиром показана первая зона Бриллюэна для решетки без удвоения периода. Точки обозначены числами в единицах -к/а. в = (п/а) [100] - вектор обратной решетки.

обратной решетки С = (я"/а) [100], показанной на рис. 1. В модели "упорядоченных ковалентных связей" [1] показано, что в такой удвоенной ячейке в диэлектрике имеются четыре ковалентные связи Си-0~1Ъ. Эти 1.5 электрона от четырех соответствующих ионов кислорода на ячейку заполняют три первые зоны Бриллюэна. Дополнительное рассеяние на новый вектор в приводит к образованию большой запрещенной энергети ческой щели IV ~ 2 эВ. Таким образом, возникает исходное диэлектрическое состояние.

Рассмотрим влияние легирования на форму поверхности Ферми ВТСП. При дырочном легировании и вырождении носителей заряда возникает поверхность Ферми, расположенная в купратах вдоль границ третьей зоны Бриллюэна. Это связано с относительно слабой зависимостью энергии от волнового вектора вдоль направлений [100 вблизи границ третьей зоны Бриллюэна. Таким образом, специфическая форма поверхности Ферми оксидных ВТСП задается формой границ третьей зоны Бриллюэна (рис. 2а). Из рисунка видно, что поверхность Ферми проходит в основном внутри третьей зоны Бриллюэна, за исключением окрестности точек (1/2, 1/2), где она попадает во

систем.

Возвращаясь к случаю слабого и оптимального легирования (рис. 2а), необходимо отметить, что поскольку границы третьей зоны Бриллюэна параллельны направлениям [100], то поверхность Ферми содержит большие участки, параллельные этим направо ниям. Наличие конгруэнтных участков поверхности Ферми с вектором нестинга qn (рис 2а) объясняет наблюдаемое на эксперименте аномальное смягчение частот шю продоль ных оптических фононов ("о;^о-аномалия") [6, 7] в направлениях [100] в металлической фазе оксидных ВТСП. Обсуждавшееся выше сверхструктурное упорядочение (ВЗП в кислородной подрешетке) приводит к изменению электрон-ионного взаимодействия, ко торое стабилизирует решетку. Такая дополнительная "электронная" стабилизация системы за счет ВЗП проявляется в аномальности ряда физических свойств ВТСП систем (отрицательном тепловом расширении при низких температурах, влиянии на него маг нитного поля, зависимости от уровня легирования кинетических свойств и т.д.) [8 -10]. Влияние ВЗП на стабилизацию неустойчивых кристаллических структур впервые теоретически было рассмотрено в работах [11, 12].

Рис. 3. Образование электронных пар с нулевым суммарным импульсом. Стрелками показаны примеры состояний электронов, образующих такие пары. Сечение поверхности Ферм показано сплошными линиями.

Специфическая форма поверхности Ферми оксидных ВТСП, показанная на рис. 2а приводит к модифицированному варианту сверхпроводящего спаривания носителей ряда по типу БКШ. Схема такого спаривания приведена на рис. 3, где стрелками пок.-.

заны состояния пар электронов с нулевым суммарным импульсом. В качестве примера электронные состояния двух пар обозначены векторами (ki,— kx) и (к2,— к2). В отличие от традиционной модели БКШ со сферой Ферми, в нашем случае при рассеянии не сохраняется модуль вектора к, хотя суммарный импульс пары остается равным нулю. В такой геометрии поверхности Ферми объем фазового пространства для рассеяния электронов несколько больше, чем для сферической поверхности Ферми. Участие в спаривании коротковолновых бозонов (фононов) с импульсом q = Q + G, где Q - квазиимпульс бозона (фонона), a |G| ф 0, обуславливает малую длину когерентности электронных пар.

Высокая температура перехода в сверхпроводящее состояние Тс оксидных ВТСП определяется несколькими факторами. Во-первых, высокой плотностью электронных состояний на уровне Ферми N(Ef)- Состояния у поверхности Ферми оксидных ВТСП - это кислородные состояния в узкой (0.4 - 0.5 эВ) кислородной зоне. Эта зона образуется в результате сверхструктурного упорядочения "ковалентных" и "ионных" связей Си-О. Слабое перекрытие орбиталей ионов кислорода О-1 5 и приводит к узкой зоне и большой плотности электронных состояний вблизи уровня Ферми. Большая плотность состояний N(Ef) способствует достижению высоких значений константы электрон-фононной связи Л, которая в типичных оксидных ВТСП достигает величины 2-3. Во-вторых, высокими эффективными фононными частотами о;рд. Эти частоты определяются легкими ионами кислорода. Соответствующие энергии huiph находятся в интервале 70 - 90 мэВ. Учитывая оба этих фактора, легко получить для величины Тс оценку 100 - 200 К. Таким образом, даже в модели БКШ в оксидных ВТСП может pea лизоваться высокотемпературная сверхпроводимость сГсй 100 — 200 А', наблюдаемая на эксперименте.

Работа поддерживается Научным советом ГНТП "Актуальные направления в физике конденсированных сред" (направление "Сверхпроводимость").

ЛИТЕРАТУРА

[1] G о 1 о V a s h k i n A. I., A n s h u k о v a N. V., Ivanova L. I., R u s a k о v A. P. Physica, C317-318, 630 (1999).

[2] I п о A., К i m C., M i z о k a w a T., et al. J. Phys. Soc. Jpn., 68, 1496 (1999).

[3] С h u a n g Y.-D., G г о m k о A. D., Dessau D. S., et al. Phys. Rev. Lett., 83, 3717 (1999).

[4] S с h а Ь е 1 М. С., Park С.-Н., Matsuura А., et al. Phys. Rev., B57, 6090, 6107 (1998).

[5] Б ы к о в А. И., Головашкин А. И., Долотенко М. И., и др. Письма в ЖЭТФ, 61, 101 (1995).

[6] McQueeney R. J., Р е t г о v Y., Egami Т., et al. Phys. Rev. Lett., 82, 628 (1999).

[7] P i n t s с h о v i u s L., В г a d e n M. Phys. Rev., B60, R15039 (1999).

[8] A n s h u k о v a N. V., G о 1 о v a s h k i n A. I., Ivanova L. I., et al. Intern. J. Mod. Phys., B12, 3251 (1998).

[9] Якубовский А. Ю., Гуденко С. В., А н ш у к о в а Н. В., и др. ЖЭТФ, 115, 1326 (1999).

[10] Аншукова Н. В., Головашкин А. И., Иванова JI. И., и др. Краткие сообщения по физике ФИАН, N 8, 30 (1999).

[11] Максимов Е. Г. Труды ФИАН, 86, 101 (1975).

[12] Проблема высокотемпературной сверхпроводимости, ред. Гинзбург В. JL, Киржнт: Д. А. М., Наука, 1977.

Поступила в редакцию 13 июня 2000 г.